|
|
о о
во О
£
большой «свободной* массы, обычно интерпретируются как проявление специфич. особенности взаимодействия К. друг с другом, выражающейся в том, что силы взаимодействия не ослабевают с увеличением расстояния между К, (т, н. удержание К., пли удержание цвета), В этих условиях возникновение свободных К. принципиально невозможно, т. к. для этого потребовалась бы бесконечно большая энергия.
В совр. физике микромира К. выступают как предельная ступень дробленая адронной материи. Они бесструктурны и по совокупности известных свойств, как и лептоны, хорошо вписываются в представление об истинно элементарных частицах. Так ли это, покажут дальнейшие исследования. Иногда обсуждаются модели, в к-рых К. рассматриваются как сложные объекты, построенные из субкварков, называемых также прэонами (первочастицами). Эксперимент пока не да╦т никаких указаний на существование преонов.
Лит.: К о к к е д э Я., Теория кварков, пер, с англ., М., 1971; Глэшоу Ш,, Кварки с цветом и ароматом, пер, с англ., «УФН», 1976, т. 119, с. 715; Окунь Л, fi., Лептоны и кварки, М., 1981; H e n d г у A. W., L i с Ь-t en berg D. В., The quark model, «Repts Progr. Phys,», 1978, v. 41, p. 1707. А, А. Комар.
КВАРКОВОГО СЧ╗ТА ПРАВИЛА ≈ определяют скорость степенного падения сечений эксклюзивных ж╦стких процессов взаимодействия частиц с участием адронов с ростом энергии и передачи импульса в зависимости от числа кварков и антикварков, составляющих эти адроны.
Для случая двухчастичных реакций ф-лы К. с. п., установленные в 1973 [1], определяют энергетич. зависимость дифференц. сечений рассеяния на большие углы при высоких энергиях \^s в системе центра инерции (с, ц, и.) сталкивающихся частиц и фиксированном угле рассеяния д, а также формфакторов адронов ^а (t) при больших передачах 4-импульса \q*\ = ≈ t:
переменной х (части полного импульса адрона, переносимой партоном данного типа, 0^г<1):
F (за) ~ (1≈аг)2л~3 при х ~* 1
в зависимости от числа п валентных составляющих адрона [4].
Предсказываемый К. с. п. закон степенного убывания сечения реакции инклюзивного образования адронов с
Рис. 2. Электромагнитные форм-факторы частиц, отнес╦нные к теоретическим предсказаниям
формулы кваркового сч╦та,
п _ j \tt a -F,. Кривые показывают
3
тенденцию стремления к конечным пределам с ростом передачи импульса при пя ≈2 для
пиона, гса= нейтрона, пд
[3]. (На оси ординат сделаны разрывы и сдвиги, чтобы разделить близкие кривые для нейтрона н протона и отделить кривую для пиона.)
для протона и 6 Для дейтрона
I 234567,
К1.Г382
1(Гг7смг/ГэВ
5
где п{ ≈ числа элементарных составляющих (кварков, антикварков}, участвующих в реакции адронов (г ≈а,
Ь, с, d), /(О) ≈ нек-рая ф-ция ft. Напр., сечение
55 УПРУГОГО ПрОТОН-ПрОТОННО-ГО рассеяния на фиксированный угол падает как я~10 (рис. 1).
Ф-лы К. с. п. описывают многочисленные эксперим. данные по рассеянию частиц, позволяя непосредственно из опыта извлекать информацию о кварковой структуре адронов и легчайших ядер (см., напр., рис. 1 и 2).
При описании глубоко н-е* упругих процессов и инклю-
10
Рис. 1. Зависимость дифференциального сечения da/dt упругого протон-протонного рассеяния на угол #=90° в системе центра инерции от энергии £ налетающего протона в лабораторной системе в сравнении с 15 20/25 теоретически предсказанной сте-' , └ пенной зависимостью (сплош-*'|эк ная линия) [2].
аивных процессов взаимодействия адронов с адронами в модели картонов К. с. ii. используются для определе-ния поведения партонных ф-ций распределения по
большими поперечными импульсами pj ≈ т, н. закон
р~* ≈ является одним из характерных масштабных законов, к-рые указывают на кварковый механизм взаимодействия частиц в области малых пространственно-временных расстояний.
Степенные законы, следующие из К. с. п., имеют приближ╦нный характер и не учитывают возможного наличия логарифмич. поправок, на к-рые указывает изучение эффектов квантовой хромодинамики в рамках теории возмущений.
Лит,; 1) Matveev V. A., Muradyan R. М., Tavkhelidze A. N.. Automodellism in the large-angle elastic scattering and structure of hadrons, «Lettere Nuovo Cim.», 1973, v. 7, p. 719; 2) В г о d э k у S. J., С h e г t о k В. Т., Asymptotic form factors of hadrons and nuclei and the continuity of particle and nuclear dynamics, «Phys. Rev.», 1976, v. D 14, p. 3003; 3) La n d s h of t P. V., Polklnghorne J. C., Elastic scattering at large momentum transfer, «Phys. Lett.», 1973, v. В 44, p. 293; 4) Brodeky S. J., Раггаг G-H., Scaling laws at large transverse momentum, «Phys, Rev. Lett.», 1973, v. 31. p. 1153. В. А. Матвеев.
КВАРКОВЫЕ МОДЕЛИ адронов ≈ модели адронов как связанных систем из элементарных составляющих ≈ кварков (q). Исторически К. м. возникли вследствие необходимости интерпретировать наблюдаемую систематику адронов. Эксперим. наблюдение дробнозаряж, кварков в ж╦стких процессах (см. Пар-тоны) подтвердило, что кварки ≈ физ. объекты, динамически связанные внутри адронов.
В К. м. л╦гкие адроны группируются в низшие по размерности мультиплеты группы S U (З)-симметрии относительно перестановки цветных дробнозаряж. кварков «, d, s [I, 2]. Иногда обсуждаются также модели, где заряды кварков целочисленные (см., напр., (3]). В К. м. предполагается, что наблюдаемые адроны ≈ бесцветные частицы, а их волновая ф-ция ≈ сингл от относительно перестановки цветовых индексов кварков. Двадцати семи тр╦хкварковым состояниям qqq для бариона (3x3x3=27) соответствуют мультиплеты группы SC7(3) размерности 1, 8, 8, 10, а девяти мезон-
ным состояниям qq ≈ мультиплеты размерности 1 и 8. Т. о., в соответствии с данными опыта К. м. предсказывают, что барионы должны группироваться по квантовым числам в синглеты, октеты и декуплеты, а мезоны ≈ в синглеты и октеты. Различие масс адронов, входящих в один мультиплет, обусловлено различием масс и-, d- и s-кварков. Взаимодействие кварков, нарушающее ££7(3)-симметрию, приводит к смешиванию состояний из мезонного октета и синглета. Такое смешивание позволяет понять свойства векторных и тензорных мезонов ф и Г как систем, состоящих в
